Дякуємо, що відвідали nature.com. Ви використовуєте версію браузера з обмеженою підтримкою CSS. Щоб отримати найкращий досвід, ми рекомендуємо використовувати більш сучасний браузер (або вимкнути режим сумісності в Internet Explorer). Тим часом, щоб забезпечити постійну підтримку, ми показуємо сайт без стилів і JavaScript.
Ми повідомляємо про чудовий фотоелектричний ефект у кераміці YBa2Cu3O6.96 (YBCO) при температурі від 50 до 300 K, викликаний освітленням синього лазера, який безпосередньо пов’язаний із надпровідністю YBCO та межею YBCO-металічний електрод. Існує зміна полярності для напруги холостого ходу Voc і струму короткого замикання Isc, коли YBCO переходить від надпровідного до резистивного стану. Ми показуємо, що існує електричний потенціал на межі надпровідник-нормальний метал, який забезпечує силу розділення для фотоіндукованих електронно-діркових пар. Цей інтерфейсний потенціал спрямовується від YBCO до металевого електрода, коли YBCO є надпровідним, і перемикається в протилежному напрямку, коли YBCO стає ненадпровідним. Походження потенціалу можна легко пов’язати з ефектом близькості на межі метал-надпровідник, коли YBCO є надпровідним, і його значення оцінюється в ~10–8 мВ при 50 К з інтенсивністю лазера 502 мВт/см2. Поєднання матеріалу p-типу YBCO в нормальному стані з матеріалом n-типу Ag-paste утворює квазі-pn-перехід, який відповідає за фотоелектричну поведінку кераміки YBCO при високих температурах. Наші висновки можуть прокласти шлях до нових застосувань фотонно-електронних пристроїв і пролити додаткове світло на ефект близькості на межі надпровідник-метал.
Фотоіндукована напруга у високотемпературних надпровідниках була зареєстрована на початку 1990-х років і відтоді її активно досліджували, але її природа та механізм залишаються невизначеними1,2,3,4,5. Тонкі плівки YBa2Cu3O7-δ (YBCO)6,7,8, зокрема, інтенсивно вивчаються у формі фотоелектричної (PV) комірки через її регульований енергетичний зазор9,10,11,12,13. Однак високий опір підкладки завжди призводить до низької ефективності перетворення пристрою та маскує первинні фотоелектричні властивості YBCO8. Тут ми повідомляємо про чудовий фотоелектричний ефект, викликаний освітленням блакитним лазером (λ = 450 нм) у кераміці YBa2Cu3O6.96 (YBCO) від 50 до 300 K (Tc ~ 90 K). Ми показуємо, що фотоелектричний ефект безпосередньо пов’язаний із надпровідністю YBCO та природою інтерфейсу YBCO-металічний електрод. Існує зміна полярності для напруги холостого ходу Voc і струму короткого замикання Isc, коли YBCO переходить від надпровідної фази до резистивного стану. Передбачається, що існує електричний потенціал на межі надпровідник-нормальний метал, який забезпечує силу розділення для фотоіндукованих електронно-діркових пар. Цей потенціал інтерфейсу спрямовується від YBCO до металевого електрода, коли YBCO є надпровідним, і перемикається в протилежному напрямку, коли зразок стає ненадпровідним. Походження потенціалу може бути природно пов’язане з ефектом близькості14,15,16,17 на межі метал-надпровідник, коли YBCO є надпровідним, і його значення оцінюється в ~10-8 мВ при 50 К з інтенсивністю лазера 502 мВт. /см2. Поєднання матеріалу p-типу YBCO в нормальному стані з матеріалом n-типу Ag-пастою утворює, швидше за все, квазі-pn-перехід, який відповідає за PV-поведінку кераміки YBCO при високих температурах. Наші спостереження проливають світло на походження фотоелектричного ефекту у високотемпературній надпровідній кераміці YBCO та відкривають шлях для його застосування в оптоелектронних пристроях, таких як швидкий пасивний детектор світла тощо.
На малюнках 1a–c показано, що IV характеристики зразка кераміки YBCO при 50 K. Без світлового освітлення напруга на зразку залишається на нульовому рівні зі зміною струму, як можна очікувати від надпровідного матеріалу. Очевидний фотоелектричний ефект виникає при направленні лазерного променя на катод (рис. 1а): ВАХ, паралельна осі I, зміщується вниз зі збільшенням інтенсивності лазера. Очевидно, що існує негативна фотоіндукована напруга навіть без будь-якого струму (часто називається напругою холостого ходу Voc). Нульовий нахил IV кривої вказує на те, що зразок все ще є надпровідним під лазерним освітленням.
(а–в) та 300 К (д–ж). Значення V(I) були отримані розгорткою струму від −10 мА до +10 мА у вакуумі. Для наочності подано лише частину експериментальних даних. a, Вольт-амперні характеристики YBCO, виміряні лазерною плямою, розташованою на катоді (i). Усі криві IV є горизонтальними прямими лініями, що вказує на те, що зразок все ще є надпровідним з лазерним опроміненням. Крива рухається вниз зі збільшенням інтенсивності лазера, що вказує на наявність негативного потенціалу (Voc) між двома проводами напруги навіть за нульового струму. IV криві залишаються незмінними, коли лазер спрямований на центр зразка при ефірі 50 K (b) або 300 K (f). Горизонтальна лінія рухається вгору, коли анод освітлюється (с). Схематична модель переходу метал-надпровідник при 50 К показана на d. Вольт-амперні характеристики нормального стану YBCO при 300 K, виміряні за допомогою лазерного променя, спрямованого на катод і анод, наведені в e і g відповідно. На відміну від результатів при 50 К, ненульовий нахил прямих вказує на те, що YBCO знаходиться в нормальному стані; значення Voc змінюються з інтенсивністю світла в протилежному напрямку, що вказує на інший механізм поділу зарядів. Можлива структура інтерфейсу при 300 K зображена на hj. Реальна картина зразка з проводами.
Збагачений киснем YBCO у надпровідному стані може поглинати майже повний спектр сонячного світла завдяки дуже малому енергетичному проміжку (Eg)9,10, створюючи таким чином електронно-діркові пари (e–h). Щоб створити напругу відкритого ланцюга Voc шляхом поглинання фотонів, необхідно просторово розділити фотогенеровані пари eh до того, як відбудеться рекомбінація18. Від’ємне значення Voc відносно катода й анода, як показано на рис. 1i, свідчить про те, що існує електричний потенціал на межі розділу метал-надпровідник, який переміщує електрони до анода, а дірки – до катода. Якщо це так, то також має бути потенціал, спрямований від надпровідника до металевого електрода на аноді. Отже, позитивне Voc буде отримано, якщо область зразка біля анода буде освітлена. Крім того, не повинно бути фотоіндукованих напруг, коли лазерна пляма спрямована на області, далекі від електродів. Це, безумовно, так, як видно з рис. 1b,c!.
Коли світлова пляма рухається від катодного електрода до центру зразка (приблизно на 1,25 мм від поверхонь розділу), не можна спостерігати зміни кривих IV і Voc зі збільшенням інтенсивності лазера до максимального доступного значення (рис. 1b). . Природно, цей результат можна пояснити обмеженим часом життя фотоіндукованих носіїв і відсутністю сили розділення у зразку. Електронно-діркові пари можуть утворюватися щоразу, коли зразок освітлюється, але більшість пар e–h буде знищено, і фотоелектричний ефект не спостерігатиметься, якщо лазерна пляма падає на ділянки, розташовані далеко від будь-якого з електродів. Переміщаючи лазерну пляму до анодних електродів, криві IV, паралельні осі I, рухаються вгору зі збільшенням інтенсивності лазера (рис. 1c). Подібне вбудоване електричне поле існує в контакті метал-надпровідник на аноді. Однак цього разу металевий електрод підключається до позитивного проводу тестової системи. Отвори, створені лазером, проштовхуються до анода, і таким чином спостерігається позитивний Voc. Результати, представлені тут, є переконливими доказами того, що дійсно існує потенціал розділу, що вказує від надпровідника до металевого електрода.
Фотоелектричний ефект у кераміці YBa2Cu3O6.96 при 300 K показано на рис. 1e–g. Без світлового освітлення IV крива зразка є прямою лінією, що перетинає початок координат. Ця пряма рухається вгору паралельно початковій зі збільшенням інтенсивності лазерного випромінювання на катодних виводах (рис. 1e). Є два граничні випадки, що представляють інтерес для фотоелектричного пристрою. Стан короткого замикання виникає, коли V = 0. Струм у цьому випадку називається струмом короткого замикання (Isc). Другим граничним випадком є стан розімкнутого ланцюга (Voc), який виникає, коли R→∞ або струм дорівнює нулю. На малюнку 1e чітко показано, що Voc є позитивним і зростає зі збільшенням інтенсивності світла, на відміну від результату, отриманого при 50 K; в той час як спостерігається збільшення величини негативного Isc зі світлом освітлення, типова поведінка звичайних сонячних елементів.
Подібним чином, коли лазерний промінь спрямований на ділянки, розташовані далеко від електродів, крива V(I) не залежить від інтенсивності лазера, і фотоелектричний ефект не виникає (рис. 1f). Подібно до вимірювання при 50 K, криві IV зміщуються в протилежному напрямку, коли анодний електрод опромінюється (рис. 1g). Усі ці результати, отримані для цієї пастоподібної системи YBCO-Ag при 300 K з лазерним опроміненням у різних положеннях зразка, узгоджуються з потенціалом розділу, протилежним тому, що спостерігається при 50 K.
Більшість електронів конденсується в куперівських парах у надпровідному YBCO нижче температури переходу Tc. У металевому електроді всі електрони залишаються в одиничній формі. Існує великий градієнт густини як для сингулярних електронів, так і для куперівських пар поблизу межі розділу метал-надпровідник. Сингулярні електрони з основними носіями в металевому матеріалі будуть дифундувати в область надпровідника, тоді як пари Купера з основними носіями в області YBCO дифундуватимуть в область металу. Оскільки пари Купера, що несуть більше зарядів і мають більшу рухливість, ніж сингулярні електрони, дифундують з YBCO в металеву область, позитивно заряджені атоми залишаються позаду, що призводить до електричного поля в області просторового заряду. Напрямок цього електричного поля показано на принциповій діаграмі рис. 1d. Падаюче фотонне освітлення поблизу області просторового заряду може створити пари eh, які будуть розділені та змітані, утворюючи фотострум у напрямку зворотного зміщення. Як тільки електрони виходять із вбудованого електричного поля, вони конденсуються в пари та без опору перетікають до іншого електрода. У цьому випадку Voc протилежна попередньо встановленій полярності та відображає негативне значення, коли лазерний промінь спрямований на область навколо негативного електрода. За значенням Voc можна оцінити потенціал на межі розділу: відстань між двома проводами напруги d становить ~5 × 10−3 м, товщина поверхні розділу метал-надпровідник, di, має бути такого ж порядку. в якості довжини когерентності надпровідника YBCO (~1 нм)19,20 візьміть значення Voc = 0,03 мВ, потенціал Vms на межі метал-надпровідник оцінюється як ~10−11 В при 50 К з інтенсивністю лазера 502 мВт/см2, використовуючи рівняння,
Тут ми хочемо підкреслити, що фотоіндукована напруга не може бути пояснена фототепловим ефектом. Експериментально встановлено, що коефіцієнт Зеєбека для надпровідника YBCO становить Ss = 021. Коефіцієнт Зеєбека для мідних проводів знаходиться в діапазоні SCu = 0,34–1,15 мкВ/K3. Температуру мідного дроту в лазерній плямі можна трохи підвищити на 0,06 К з максимальною інтенсивністю лазера, доступною при 50 К. Це може створити термоелектричний потенціал 6,9 × 10−8 В, що на три порядки менше, ніж Voc, отриманий на рис. 1 (a). Очевидно, що термоелектричний ефект занадто малий, щоб пояснити результати експерименту. Насправді зміна температури внаслідок лазерного випромінювання зникне менш ніж за одну хвилину, тому внесок теплового ефекту можна безпечно знехтувати.
Цей фотоелектричний ефект YBCO при кімнатній температурі показує, що тут задіяний інший механізм поділу зарядів. Надпровідний YBCO у нормальному стані є матеріалом p-типу з дірками як носієм заряду22,23, тоді як металева Ag-паста має характеристики матеріалу n-типу. Подібно до pn-переходів, дифузія електронів у срібній пасті та дірках у кераміці YBCO сформує внутрішнє електричне поле, що вказує на кераміку YBCO на межі розділу (рис. 1h). Саме це внутрішнє поле забезпечує силу розділення та призводить до позитивного Voc і негативного Isc для системи пасти YBCO-Ag при кімнатній температурі, як показано на рис. 1e. Альтернативно, Ag-YBCO може утворювати з’єднання Шотткі р-типу, що також призводить до потенціалу розділу з тією ж полярністю, що й у моделі, представленій вище24.
Щоб детально дослідити процес еволюції фотоелектричних властивостей під час надпровідного переходу YBCO, вольтамперні криві зразка при 80 К були виміряні з вибраною інтенсивністю лазера, що освітлює катодний електрод (рис. 2). Без лазерного опромінення напруга на зразку залишається нульовою незалежно від струму, що вказує на надпровідний стан зразка при 80 К (рис. 2а). Подібно до даних, отриманих при 50 K, криві IV, паралельні осі I, рухаються вниз зі збільшенням інтенсивності лазера до досягнення критичного значення Pc. Вище цієї критичної інтенсивності лазера (Pc) надпровідник зазнає переходу від надпровідної фази до резистивної фази; напруга починає зростати зі струмом через появу опору в надпровіднику. У результаті крива IV починає перетинатися з віссю I та віссю V, що спочатку призводить до негативного Voc та позитивного Isc. Тепер зразок, здається, знаходиться в особливому стані, в якому полярність Voc і Isc надзвичайно чутлива до інтенсивності світла; при дуже невеликому збільшенні інтенсивності світла Isc перетворюється з позитивного на негативне, а Voc з негативного на позитивне значення, минаючи початок координат (високу чутливість фотоелектричних властивостей, зокрема значення Isc, до світлового освітлення можна більш чітко побачити на рис. 2б). При найвищій доступній інтенсивності лазера IV криві мають бути паралельними одна одній, що означає нормальний стан зразка YBCO.
Центр лазерної плями розташований навколо катодних електродів (див. рис. 1i). a, IV криві YBCO, опромінених різними інтенсивностями лазера. b (вгорі), Залежність інтенсивності лазера напруги холостого ходу Voc і струму короткого замикання Isc. Значення Isc неможливо отримати при низькій інтенсивності світла (< 110 мВт/см2), оскільки криві IV паралельні осі I, коли зразок знаходиться в надпровідному стані. b (внизу), диференціальний опір як функція інтенсивності лазера.
Залежність лазерної інтенсивності Voc і Isc при 80 К показана на рис. 2b (вгорі). Фотоелектричні властивості можна обговорювати в трьох областях інтенсивності світла. Перша область знаходиться між 0 і Pc, у якій YBCO є надпровідним, Voc є негативним і зменшується (абсолютне значення зростає) з інтенсивністю світла та досягає мінімуму при Pc. Друга область знаходиться від Pc до іншої критичної інтенсивності P0, в якій Voc збільшується, тоді як Isc зменшується зі збільшенням інтенсивності світла, і обидва досягають нуля при P0. Третя область знаходиться вище P0 до досягнення нормального стану YBCO. Хоча і Voc, і Isc змінюються залежно від інтенсивності світла так само, як і в області 2, вони мають протилежну полярність вище критичної інтенсивності P0. Значення P0 полягає в тому, що фотоелектричний ефект відсутній і механізм поділу зарядів якісно змінюється саме в цій точці. Зразок YBCO стає ненадпровідним у цьому діапазоні інтенсивності світла, але нормальний стан ще не досягнутий.
Очевидно, що фотоелектричні характеристики системи тісно пов’язані з надпровідністю YBCO та його надпровідним переходом. Диференціальний опір, dV/dI, YBCO показаний на рис. 2b (внизу) як функція інтенсивності лазера. Як згадувалося раніше, вбудований електричний потенціал на межі розділу через точки дифузії пари Купера від надпровідника до металу. Подібно до того, що спостерігається при 50 K, фотоелектричний ефект посилюється зі збільшенням інтенсивності лазера від 0 до Pc. Коли інтенсивність лазера досягає значення трохи вище Pc, IV крива починає нахилятися і починає з’являтися опір зразка, але полярність потенціалу межі розділу ще не змінюється. Вплив оптичного збудження на надпровідність досліджено у видимій або ближній ІЧ-діапазоні. У той час як основний процес полягає в розриві куперівських пар і руйнуванні надпровідності25,26, у деяких випадках перехід надпровідності може бути посилений27,28,29, навіть можуть бути індуковані нові фази надпровідності30. Відсутність надпровідності на Pc можна пояснити фотоіндукованим розривом пари. У точці P0 потенціал на межі розділу стає рівним нулю, що вказує на те, що щільність заряду на обох сторонах межі розділу досягає однакового рівня за цієї конкретної інтенсивності світлового освітлення. Подальше збільшення інтенсивності лазера призводить до руйнування більшої кількості пар Купера, і YBCO поступово перетворюється назад на матеріал p-типу. Замість дифузії електронної та куперівської пар, характеристика межі розділу тепер визначається дифузією електронів і дірок, що призводить до зміни полярності електричного поля на межі розділу та, як наслідок, позитивного Voc (порівняйте рис. 1d,h). При дуже високій інтенсивності лазера диференціальний опір YBCO насичується до значення, що відповідає нормальному стану, і як Voc, так і Isc мають тенденцію змінюватися лінійно з інтенсивністю лазера (рис. 2b). Це спостереження показує, що лазерне опромінення на нормальному стані YBCO більше не змінюватиме його питомий опір і особливості межі надпровідник-метал, а лише збільшить концентрацію електронно-діркових пар.
Для дослідження впливу температури на фотоелектричні властивості систему метал-надпровідник опромінювали на катоді синім лазером з інтенсивністю 502 мВт/см2. IV криві, отримані при вибраних температурах від 50 до 300 K, наведені на рис. 3a. Напруга холостого ходу Voc, струм короткого замикання Isc і диференціальний опір можуть бути отримані з цих кривих IV і показані на рис. 3b. Без світлового освітлення всі криві IV, виміряні при різних температурах, проходять початок координат, як очікувалося (вставка на рис. 3a). ВАХ різко змінюється з підвищенням температури, коли система освітлюється відносно сильним лазерним променем (502 мВт/см2). При низьких температурах IV криві являють собою прямі лінії, паралельні осі I з від'ємними значеннями Voc. Ця крива рухається вгору зі збільшенням температури і поступово переходить у лінію з ненульовим нахилом при критичній температурі Tcp (рис. 3а (вгорі)). Здається, що всі характеристичні криві IV обертаються навколо точки в третьому квадранті. Voc збільшується від негативного значення до позитивного, а Isc зменшується від позитивного до негативного значення. Вище початкової температури надпровідного переходу Tc YBCO IV крива змінюється досить по-різному з температурою (нижня частина рис. 3a). По-перше, центр обертання IV кривих переміщується в перший квадрант. По-друге, Voc продовжує зменшуватися, а Isc зростає зі збільшенням температури (верхня частина рис. 3b). По-третє, нахил кривих IV лінійно зростає з температурою, що призводить до позитивного температурного коефіцієнта опору для YBCO (нижня частина рис. 3b).
Температурна залежність фотоелектричних характеристик пастоподібної системи YBCO-Ag при лазерному освітленні 502 мВт/см2.
Центр лазерної плями розташований навколо катодних електродів (див. рис. 1i). а, IV криві, отримані від 50 до 90 К (верхня) і від 100 до 300 К (нижня) з кроком температури 5 К і 20 К відповідно. Вставка a показує IV характеристики при кількох температурах у темряві. Усі криві перетинають початкову точку. b, напруга холостого ходу Voc і струм короткого замикання Isc (вгорі) і диференціальний опір, dV/dI, YBCO (внизу) як функція температури. Температура надпровідного переходу нульового опору Tcp не вказана, оскільки вона надто близька до Tc0.
На рис. 3b можна розпізнати три критичні температури: Tcp, вище якої YBCO стає ненадпровідним; Tc0, при якому і Voc, і Isc стають нульовими, і Tc, вихідна температура початку надпровідного переходу YBCO без лазерного опромінення. Нижче Tcp ~ 55 K YBCO, опромінений лазером, знаходиться в надпровідному стані з відносно високою концентрацією куперівських пар. Ефект лазерного опромінення полягає в зниженні температури надпровідного переходу нульового опору з 89 К до ~55 К (нижня частина рис. 3b) шляхом зменшення концентрації пари Купера на додаток до створення фотоелектричної напруги та струму. Підвищення температури також руйнує куперівські пари, що призводить до зниження потенціалу на межі розділу. Отже, абсолютне значення Voc стане меншим, хоча застосована та сама інтенсивність лазерного освітлення. Потенціал межі розділу буде ставати все меншим із подальшим підвищенням температури і досягне нуля при Tc0. У цій особливій точці немає фотоелектричного ефекту, оскільки немає внутрішнього поля, яке б розділяло фотоіндуковані електронно-діркові пари. Зміна полярності потенціалу відбувається вище цієї критичної температури, оскільки щільність вільного заряду в пасті Ag більша, ніж у YBCO, який поступово повертається до матеріалу p-типу. Тут ми хочемо підкреслити, що зміна полярності Voc і Isc відбувається відразу після надпровідного переходу з нульовим опором, незалежно від причини переходу. Це спостереження вперше чітко показує кореляцію між надпровідністю та фотоелектричними ефектами, пов’язаними з потенціалом розділу метал-надпровідник. Природа цього потенціалу на межі надпровідник-нормальний метал була предметом досліджень протягом останніх кількох десятиліть, але є багато запитань, які все ще чекають відповіді. Вимірювання фотоелектричного ефекту може виявитися ефективним методом для вивчення деталей (таких як його сила та полярність тощо) цього важливого потенціалу і, отже, пролити світло на високотемпературний надпровідний ефект близькості.
Подальше підвищення температури від Tc0 до Tc призводить до меншої концентрації куперівських пар і підвищення потенціалу межі розділу та, отже, більшого Voc. При Tc концентрація куперівської пари стає нульовою, а вбудований потенціал на межі розділу досягає максимуму, що призводить до максимуму Voc і мінімуму Isc. Швидке зростання Voc і Isc (абсолютне значення) в цьому діапазоні температур відповідає надпровідному переходу, який розширюється від ΔT ~ 3 K до ~34 K лазерним опроміненням інтенсивністю 502 мВт/см2 (рис. 3b). У нормальних станах вище Tc напруга холостого ходу Voc зменшується з температурою (верхня частина рис. 3b), подібно до лінійної поведінки Voc для звичайних сонячних елементів на основі pn-переходів31,32,33. Хоча швидкість зміни Voc із температурою (−dVoc/dT), яка сильно залежить від інтенсивності лазера, набагато менша, ніж у звичайних сонячних елементів, температурний коефіцієнт Voc для переходу YBCO-Ag має той самий порядок величини, що й сонячних елементів. Струм витоку pn-переходу для звичайного пристрою сонячної батареї збільшується зі збільшенням температури, що призводить до зменшення Voc із підвищенням температури. Лінійні ВАХ, які спостерігаються для цієї системи Ag-надпровідник, через, по-перше, дуже малий потенціал розділу, а по-друге, з’єднання двох гетеропереходів «спина до спини» ускладнюють визначення струму витоку. Тим не менш, дуже ймовірно, що така ж температурна залежність струму витоку відповідає за поведінку Voc, що спостерігається в нашому експерименті. Згідно з визначенням, Isc - це струм, необхідний для створення негативної напруги для компенсації Voc, щоб загальна напруга дорівнювала нулю. З підвищенням температури Voc стає меншим, тому для отримання негативної напруги потрібно менше струму. Крім того, опір YBCO лінійно зростає з температурою вище Tc (нижня частина рис. 3b), що також сприяє меншому абсолютному значенню Isc при високих температурах.
Зауважте, що результати, наведені на рис. 2, 3, отримані шляхом лазерного опромінення області навколо катодних електродів. Вимірювання також повторювалися з лазерною плямою, розташованою на аноді, і спостерігалися подібні IV характеристики та фотоелектричні властивості, за винятком того, що полярність Voc та Isc у цьому випадку була протилежною. Усі ці дані призводять до механізму фотоелектричного ефекту, який тісно пов’язаний із поверхнею надпровідник-метал.
Підсумовуючи, IV-характеристики опроміненої лазером системи надпровідної пасти YBCO-Ag були виміряні як функції температури та інтенсивності лазера. Чудовий фотоелектричний ефект спостерігався в діапазоні температур від 50 до 300 К. Виявлено, що фотоелектричні властивості сильно корелюють із надпровідністю кераміки YBCO. Зміна полярності Voc і Isc відбувається відразу після фотоіндукованого переходу з надпровідного стану в ненадпровідний. Температурна залежність Voc і Isc, виміряна при фіксованій інтенсивності лазера, також показує чітку зміну полярності при критичній температурі, вище якої зразок стає резистивним. Розташувавши лазерну пляму в іншій частині зразка, ми показуємо, що існує електричний потенціал на межі розділу, який забезпечує силу розділення фотоіндукованих електронно-діркових пар. Цей потенціал інтерфейсу спрямовується від YBCO до металевого електрода, коли YBCO є надпровідним, і перемикається в протилежному напрямку, коли зразок стає ненадпровідним. Походження потенціалу може бути природним чином пов’язане з ефектом близькості на межі метал-надпровідник, коли YBCO є надпровідним і оцінюється в ~10-8 мВ при 50 К з інтенсивністю лазера 502 мВт/см2. Контакт матеріалу p-типу YBCO в нормальному стані з матеріалом n-типу Ag-paste утворює квазі-pn-перехід, який відповідає за фотоелектричну поведінку кераміки YBCO при високих температурах. Наведені вище спостереження проливають світло на фотоелектричний ефект у високотемпературній надпровідній кераміці YBCO та прокладають шлях до нових застосувань в оптоелектронних пристроях, таких як швидкий пасивний детектор світла та детектор одного фотона.
Експерименти з фотоелектричним ефектом проводилися на зразку кераміки YBCO товщиною 0,52 мм і прямокутною формою 8,64 × 2,26 мм2, освітленому синім лазером безперервної хвилі (λ = 450 нм) з розміром лазерної плями 1,25 мм у радіусі. Використання об’ємного, а не тонкоплівкового зразка дає нам змогу вивчати фотоелектричні властивості надпровідника без необхідності мати справу зі складним впливом підкладки6,7. Крім того, сипучий матеріал може бути сприятливим для його простої процедури приготування та відносно низької вартості. Мідні провідні дроти з’єднані на зразку YBCO за допомогою срібної пасти, утворюючи чотири круглі електроди діаметром близько 1 мм. Відстань між двома електродами напруги становить приблизно 5 мм. IV характеристики зразка вимірювали за допомогою вібраційного магнітометра зразка (VersaLab, Quantum Design) з кварцовим кристалічним вікном. Для отримання IV кривих використовували стандартний чотирипровідний метод. Відносне розташування електродів і лазерної плями показано на рис. 1і.
Як цитувати цю статтю: Yang, F. et al. Походження фотоелектричного ефекту в надпровідній кераміці YBa2Cu3O6.96. Sci. Реп. 5, 11504; doi: 10.1038/srep11504 (2015).
Chang, CL, Kleinhammes, A., Moulton, WG & Testardi, LR Заборонена симетрією лазерно-індукована напруга в YBa2Cu3O7. фіз. B 41, 11564–11567 (1990).
Kwok, HS, Zheng, JP & Dong, SY. Походження аномального фотоелектричного сигналу в Y-Ba-Cu-O. фіз. B 43, 6270–6272 (1991).
Wang, LP, Lin, JL, Feng, QR & Wang, GW Вимірювання індукованих лазером напруг надпровідних Bi-Sr-Ca-Cu-O. фіз. B 46, 5773–5776 (1992).
Tate, KL, та ін. Перехідні лазерно-індуковані напруги в плівках YBa2Cu3O7-x кімнатної температури. J. Appl. фіз. 67, 4375–4376 (1990).
Kwok, HS & Zheng, JP Аномальний фотоелектричний відгук у YBa2Cu3O7. фіз. B 46, 3692–3695 (1992).
Muraoka, Y., Muramatsu, T., Yamaura, J. & Hiroi, Z. Фотогенерована діркова ін’єкція носія YBa2Cu3O7−x в оксидній гетероструктурі. апл. фіз. Lett. 85, 2950–2952 (2004).
Асакура, Д. та ін. Фотоемісійне дослідження тонких плівок YBa2Cu3Oy при світловому освітленні. фіз. Преподобний Летт. 93, 247006 (2004).
Янг, Ф. та ін. Фотоелектричний ефект гетеропереходу YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3 :Nb, відпаленого при різному парціальному тиску кисню. Матер. Lett. 130, 51–53 (2014).
Амінов Б. А. та ін. Двощілинна структура в монокристалах Yb(Y)Ba2Cu3O7-x. J. Суперконд. 7, 361–365 (1994).
Кабанов, В.В., Демсар, Дж., Подобнік, Б. і Михайлович, Д. Динаміка релаксації квазічастинок у надпровідниках з різними структурами щілин: теорія та експерименти на YBa2Cu3O7-δ. фіз. B 59, 1497–1506 (1999).
Sun, JR, Xiong, CM, Zhang, YZ & Shen, BG Випрямні властивості гетеропереходу YBa2Cu3O7-δ/SrTiO3:Nb. апл. фіз. Lett. 87, 222501 (2005).
Kamarás, K., Porter, CD, Doss, MG, Herr, SL & Tanner, DB. Екситонне поглинання та надпровідність у YBa2Cu3O7-δ. фіз. Преподобний Летт. 59, 919–922 (1987).
Yu, G., Heeger, AJ & Stucky, G. Перехідна фотоіндукована провідність у напівпровідникових монокристалах YBa2Cu3O6.3: пошук фотоіндукованого металевого стану та фотоіндукованої надпровідності. Твердотільний комун. 72, 345–349 (1989).
McMillan, WL Тунельна модель надпровідного ефекту близькості. фіз. 175, 537–542 (1968).
Guéron, S. та ін. Надпровідний ефект близькості, досліджений на мезоскопічній шкалі довжини. фіз. Преподобний Летт. 77, 3025–3028 (1996).
Annunziata, G. & Manske, D. Ефект близькості з нецентросиметричними надпровідниками. фіз. B 86, 17514 (2012).
Qu, FM та ін. Сильний надпровідний ефект близькості в гібридних структурах Pb-Bi2Te3. Sci. 2, 339 (2012).
Chapin, DM, Fuller, CS & Pearson, GL Новий кремнієвий фотоелемент pn-переходу для перетворення сонячного випромінювання в електричну енергію. J. App. фіз. 25, 676–677 (1954).
Tomimoto, K. Вплив домішок на довжину надпровідної когерентності в монокристалах YBa2Cu3O6.9, легованих Zn або Ni. фіз. B 60, 114–117 (1999).
Ando, Y. & Segawa, K. Магнітоопір недвійникових монокристалів YBa2Cu3Oy у широкому діапазоні легування: аномальна залежність довжини когерентності від легування дірок. фіз. Преподобний Летт. 88, 167005 (2002).
Обертеллі С. Д. і Купер Дж. Р. Систематика термоелектричної енергії високотемпературних оксидів. фіз. B 46, 14928–14931, (1992).
Sugai, S. та ін. Залежний від щільності носіїв імпульсний зсув когерентного піку та LO-фононної моди в високотемпературних надпровідниках p-типу. фіз. B 68, 184504 (2003).
Nojima, T. та ін. Відновлення дірок і накопичення електронів у тонких плівках YBa2Cu3Oy за допомогою електрохімічної техніки: докази металевого стану n-типу. фіз. B 84, 020502 (2011).
Танг, Р. Т. Фізика та хімія висоти бар'єру Шотткі. апл. фіз. Lett. 1, 011304 (2014).
Sai-Halasz, GA, Chi, CC, Denenstein, A. & Langenberg, DN Ефекти динамічного зовнішнього розриву пар у надпровідних плівках. фіз. Преподобний Летт. 33, 215–219 (1974).
Nieva, G. та ін. Фотоіндуковане посилення надпровідності. апл. фіз. Lett. 60, 2159–2161 (1992).
Кудінов В. І. та ін. Стійка фотопровідність у плівках YBa2Cu3O6+x як метод фотолегування металевих та надпровідних фаз. фіз. B 14, 9017–9028 (1993).
Mankowsky, R. та ін. Нелінійна динаміка гратки як основа підвищеної надпровідності в YBa2Cu3O6.5. Nature 516, 71–74 (2014).
Фаусті, Д. та ін. Світлоіндукована надпровідність у смугасто-впорядкованому купраті. Наука 331, 189–191 (2011).
Ель-Адаві, М. К. та Аль-Нуайм, І. А. Температурна функціональна залежність VOC для сонячної батареї по відношенню до її ефективності. Новий підхід. Опріснення 209, 91–96 (2007).
Вернон, С. М. та Андерсон, В. А. Температурні ефекти в кремнієвих сонячних елементах із бар’єром Шотткі. апл. фіз. Lett. 26, 707 (1975).
Katz, EA, Faiman, D. & Tuladhar, SM Температурна залежність параметрів фотоелектричних пристроїв полімер-фулеренових сонячних елементів за робочих умов. J. Appl. фіз. 90, 5343–5350 (2002).
Ця робота була підтримана Національним фондом природничих наук Китаю (грант № 60571063), Фундаментальними дослідницькими проектами провінції Хенань, Китай (грант № 122300410231).
FY написав текст статті, а MYH підготував зразок кераміки YBCO. FY і MYH провели експеримент і проаналізували результати. FGC очолив проект і наукову інтерпретацію даних. Усі автори рецензували рукопис.
Цей твір ліцензовано за міжнародною ліцензією Creative Commons Attribution 4.0. Зображення чи інші сторонні матеріали в цій статті включені до ліцензії Creative Commons статті, якщо інше не зазначено в кредитній лінії; якщо матеріал не включено під ліцензію Creative Commons, користувачам потрібно буде отримати дозвіл від власника ліцензії на відтворення матеріалу. Щоб переглянути копію цієї ліцензії, відвідайте http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/
Янг Ф., Хан М. і Чанг Ф. Походження фотоелектричного ефекту в надпровідній кераміці YBa2Cu3O6.96. Sci Rep 5, 11504 (2015). https://doi.org/10.1038/srep11504
Надсилаючи коментар, ви погоджуєтеся дотримуватися наших Умов і Правил спільноти. Якщо ви виявите щось образливе або таке, що не відповідає нашим умовам чи правилам, позначте це як неприйнятне.
Час публікації: 22 квітня 2020 р